авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 7 |
-- [ Страница 1 ] --

Московский государственный университет

имени М.В. Ломоносова

Физический факультет

НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ

ЛОМОНОСОВСКИЕ

ЧТЕНИЯ

Секция физики

Апрель 2009 года

СБОРНИК

ТЕЗИСОВ ДОКЛАДОВ

2009

Московский государственный университет

имени М.В. Ломоносова

Физический факультет

НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ

ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ

Секция физики

16-25 апреля 2009 года Сборник тезисов докладов Москва Физический факультет МГУ им. М.В. Ломоносова 2009 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – 2009. СЕКЦИЯ ФИЗИКИ. Сборник тезисов докладов. М., Физический факультет МГУ, 2009, 264 с.

Сборник тезисов докладов конференции «Ломоносовские чтения» печатается на физическом факультете МГУ уже в девятый раз.

Высокий уровень докладов этой конференции обусловлен существующим требованием обязательно включать в программу конференции доклады с изложением основных результатов научных работ, выдвигаемых на премии Московского университета им. М.В. Ломоносова и имени И.И. Шувалова.

В программу конференции также включены доклады, подготовленные на основе недавно защищенных или готовых к защите докторских диссертаций, что позволяет слушателям конференции ознакомиться с самыми актуальными научными исследованиями, проводимыми в стенах физического факультета.

В этом году в программу конференции включены около семидесяти докладов, которые будут сделаны на заседании восьми подсекций секции «Физика», соавторами этих докладов являются около ста сорока сотрудников, аспирантов и студентов нашего факультета.

Руководство факультета с признательностью встретит любые пожелания по улучшению организации проведения конференции «Ломоносовские чтения».

Сборник составлен научным отделом физического факультета МГУ.

Профессор В.И. Трухин, профессор Н.Н.Сысоев Оригинал-макет: издательский отдел физического факультета МГУ Подписано к печати 26.03.2009 г.

Объем 16,5 п.л. Тираж 110 экз. Заказ Отпечатано в отделе оперативной печати физического факультета МГУ 4 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – Подсекция:

ОПТИКА И ЛАЗЕРНАЯ ФИЗИКА Сопредседатели профессор В.А.Макаров, профессор В.В.Михайлин, профессор А.В.Андреев Подсекция «Оптика и лазерная физика»

КВАДРАТИЧНЫЕ И КУБИЧНЫЕ НЕЛИНЕЙНО-ОПТИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ В СЕГНЕТОЭЛЕКТРИЧЕСКИХ И МАГНИТНЫХ НАНОСТРУКТУРАХ Ст. науч. сотр. Мурзина Т.В.

Физика наноструктурированных материалов является в настоящее время одним из наиболее активно развивающихся направлений исследований.

Основными причинами этого является, во-первых, интерес к изучению фи зических свойств наноструктур и новых эффектов, существующих только в структурах с ограниченной геометрией и отсутствующих в объемных ма териалах.



Во-вторых, именно понимание функциональных возможностей наноструктур и развитие технологической базы для их производства опре делили бурный технический прогресс последнего времени. Особый инте рес с точки зрения возможных приложений в информационных технологи ях представляют собой магнитные и сегнетоэлектрические нанострукту рированные материалы, магнитное или электрическое состояние которых можно изменять с помощью внешних воздействий – температуры, прило жения электрического или магнитного полей. Наноструктурированность сегнетоэлектриков и магнетиков предоставляет дополнительные возмож ности по оптимизации их параметров, таких как температура и тип фазо вых переходов, параметры переключения поляризации и намагниченности.

Поэтому изучение свойств наноструктурированных магнитных и сегнето электрических материалов представляет собой важную и актуальную зада чу. Вторым актуальным аспектом этой задачи является необходимость развития высокочувствительных методов таких систем.

Перспективными для исследования наноструктур являются квадра тичные и кубичные нелинейно-оптические методы, основанные на явлени ях генерации второй и третьей оптических гармоник, магнитоиндуциро ванных эффектов в нелинейно-оптическом отклике, эффектах светового самовоздействия. Высокая чувствительность этих эффектов к структур ным, симметрийным, электронным, магнитным, сегнетоэлектрическим и проч. свойствам обусловлена в первую очередь их нелинейно-оптической природой, определяющей появление дополнительных по сравнению с ли нейно-оптическими методами возможностей для диагностики параметров структур. При выполнении данной работы были использованы следующие особенности нелинейно-оптического отклика. Во-первых, это запрет на ге нерацию второй оптической гармоники (ВГ) в объеме центросимметрич ных сред, приводящий к локализации квадратичных нелинейно оптических источников в тонком нанометровом приповерхностном слое, что приводит к уникальной чувствительности ВГ к свойствам поверхно стей и внутренних границ раздела центросимметричных сред, изучение ко 6 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – торых традиционными методами затруднительно. В случае магнитных сред, одновременное нарушение пространственной симметрии на поверх ности/границе раздела и симметрии по отношению к инверсии времени, связанной с намагниченностью среды, приводит к появлению магнитоин дуцированных составляющих квадратичной поляризации, амплитуда кото рых пропорциональна величине намагниченности. Именно наличие таких компонент поляризации дает возможность изучать магнитные свойства по верхности магнитной среды или границ раздела магнитных материалов, что представляет большой интерес. Во-вторых, чувствительность нелиней но-оптического сигнала к изменению симметрии структуры вещества обу славливает возможность диагностики фазовых переходов, особенно – при сегнетоэлектрическом переходе из полярной фазы в центросимметричную неполярную. В-третьих, такие параметры излучения, как направленность, поляризация, спектральная зависимость интенсивности и фазы связана со структурой вещества и морфологией его поверхности, а именно, наличие неоднородности структуры вещества или его поверхности на масштабах, меньших по сравнению с длиной волны света, приводит к так называемому гипер-релеевскому рассеянию (ГРР), или генерации диффузного и деполя ризованного отклика на соответствующей частоте. На основании измере ния параметров ГРР можно судить о морфологии исследуемой структуры.





Интересными свойствами обладают так называемые магнитофотонные кристаллы (МФК) и микрорезонаторы (МФМР) - периодические структу ры, частично или полностью образованные чередующимися магнитными материалами и с периодом, сравнимым с длиной волны света. Наличие в спектре МФК и МФМР фотонной запрещенной зоны и микрорезонаторной моды приводит к многократному усилению линейного и нелинейного маг нитооптического отклика в таких структурах.

Целью данной диссертационной работы является исследование ос новных особенностей квадратичных и кубичных нелинейно-оптических эффектов, наблюдающихся при взаимодействии лазерного излучения с сегнетоэлектрическими и магнитными нано- и микроструктурами, разви тие на базе квадратичных и кубичных эффектов нелинейно-оптических ме тодов диагностики таких наноструктур.

Актуальность работы заключается в развитии нелинейно-оптических методов исследования магнитных и сегнетоэлектрических нано- и микро структур и собственно в выборе объектов исследования, представляющих интерес как с точки зрения изучения их фундаментальных свойств, так и с точки зрения возможных применений.

Научная новизна работы состоит в обнаружении и исследовании ме ханизмов ряда новых физических эффектов в нелинейно-оптическом от клике магнитных и сегнетоэлектрических нано- и микроструктур, в разви тии нелинейно-оптической диагностики сегнетоэлектрических и магнит Подсекция «Оптика и лазерная физика»

ных свойств поверхности и наноструктур магнитных сред, магнитных и сегнетоэлектрических.

В работе приведены результаты экспериментальных исследований нелинейно-оптического отклика сегнетоэлектрических и магнитных нано и микроструктур, а также периодических магнитных микроструктур – маг нитофотонных кристаллов. Развиты методы диагностики сегнетоэлектри ческих и магнитных нано- и микроструктур, основанные на квадратичных и кубичных нелинейно-оптических эффектах, таких как спектроскопия второй и третьей оптических гармоник, гипер-релеевское рассеяние второ го и третьего порядков, температурные зависимости интенсивности нели нейно-оптического отклика, генерация магнитоиндуцированных второй и третьей гармоник, кубичные эффекты светового самовоздействия.

Основные результаты работы можно сформулировать следующим обра зом:

I. Особенностей нелинейно-оптического отклика сегнетоэлек трических систем:

• Методом генерации второй оптической гармоники наблюдался сег нетоэлектрический фазовый переход на свободной поверхности многослойных ленгмюровских пленок сегнетоэлектрического поли мера поливинилиденфторида с трифторэтиленом, связанный с сегне тоэлектрическим упорядочением дипольных моментов полимерных молекул в поверхностном ленгмюровском слое. Обнаружены сегне тоэлектрические свойства в предельном случае планарной двумер ной системы - мономолекулярном слое сегнетоэлектрического по лимера поливинилиденфторида с трифторэтиленом. Показано, что температурный гистерезис интенсивности ВГ является проявлением сегнетоэлектрического фазового перехода первого рода, который в монослойной структуре является вырождением двух ФП, присущих объемному полимеру - объемного и поверхностного [1-4].

• Методами генерации ВГ и атомно-силовой микроскопии исследова на структура тонких пленок сегнетоэлектрика ниобата калия, KNbO3. Показано, что структура пленок неоднородна, характерный масштаб неоднородности составляет около 200 нм в латеральном и 3060 нм - в нормальном к поверхности направлении. Обнаружено снижение температуры Кюри (более чем на 20°) и уширение темпе ратурной области фазовых переходов первого рода по сравнению с монокристаллическим KNbO3, обусловленное нанокристаллической структурой пленок [5].

• Методом генерации ВГ показано, что структура эпитаксиальных пленок феррита висмута, BiFeO3 (толщиной 100400 нм), изготов ленных методом металлоорганического осаждения из газовой фазы, является преимущественно однородной и их структура соответству 8 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – ет классу симметрии 2. Обнаружено обусловленное механическими напряжениями снижение температуры Кюри сегнетоэлектрического фазового перехода в эпитаксиальных пленках феррита висмута (TfilmC) по сравнению с температурой Кюри (TC) для монокристалла BiFeO3. Показано, что разница температур Т= TC-TfilmC увеличива ется с ростом механического напряжения в пленках BiFeO3: темпе ратурный сдвиг Т достигает величины 65±20° при эпитакисальном напряжении =0.27 ГПа и около 135±20° при =0.36 ГПа [6,7].

II. Особенности магнитоиндуцированного нелинейно оптического отклика магнитных наноструктур:

• Обнаружено, что в магнитных наноструктурах - нанослоях и нано частицах магнитных металлов и железо-иттриевого граната - вели чина магнитооптического эффекта Керра на частоте второй и треть ей оптических гармоник существенно, на один-два порядка величи ны, превышает аналогичные значения линейного магнитооптическо го эффекта. Усиление магнитного нелинейно-оптического отклика связано с появлением магнитоиндуцированной составляющей нели нейной поляризации в приповерхностной области магнитной среды [8-16].

• Установлено, что генерация второй оптической гармоники в неупо рядоченных ансамблях магнитных наночастиц имеет вид гиперреле евского рассеяния, или генерации диффузной и деполяризованной ВГ при падении на образец линейно-поляризованного излучения на качки. Характерные значения относительной величины магнитной гиперполяризуемости наночастиц составляют 0,1 [10,11].

• Показано, что в наногранулярных магнитных пленках достигается усиление магнитного нелинейно-оптического эффекта Керра на час тоте второй и третьей оптических гармоник в области существова ния гранулярной структуры. Обнаружена корреляция нелинейно оптического магнитного эффекта Керра и коэффициента гигантского магнитосопротивления (ГМС) в гранулярных пленках состава CoxAg1-х, проявляющаяся в качественно одинаковой зависимости магнитного контраста и коэффициента ГМС от концентрации маг нитной компоненты в структуре пленок [14-16].

III. Особенности нелинейно-оптического отклика ансамблей ме таллических наночастиц:

• Методом спектроскопии второй гармоники обнаружено возрастание как магнитного, так и немагнитного (кристаллографического) от клика на частоте ВГ в наногранулярных пленках состава CoxAg1-х, обусловленного резонансным возбуждением локальных поверхност Подсекция «Оптика и лазерная физика»

ных плазмонов в магнитных наногранулах в спектральном диапазо не 3.94 эВ [15, 16].

• Обнаружен эффект усиления интенсивности второй и третьей гар моник в островковых пленках серебра (ОПС), связанный с возраста нием факторов локального поля при резонансном возбуждении ло кальных поверхностных плазмонов в ОПС (соответствующие коэф фициенты усиления составляют 102. Спектральные особенности нелинейно-оптического отклика, подтверждающие плазмонный ме ханизм усиления нелинейного отклика в ОПС, заключаются в сдвиге спектрального максимума интенсивности ВГ и ТГ в длинноволно вую область спектра при уменьшении расстояния между пленкой и кремниевой подложкой [17,18].

IV. Особенности нелинейно-оптического отклика периодических планарных магнитных микроструктур:

• Обнаружено усиление генерации второй и третьей оптических гар моник на краю фотонной запрещенной зоны и микрорезонаторной моды в магнитофотонных кристаллах и микрорезонаторах. В облас ти усиления нелинейно-оптического отклика исследованы магнито индуцированные эффекты при генерации ВГ и ТГ. Магнитный кон траст интенсивности ВГ в экваториальном эффекте Керра достигает 90 %, магнитоиндуцированный поворот плоскости поляризации 140° [19-22].

• Обнаружено значительное усиление кубичных нелинейно оптических эффектов: самофокусировки, двухфотоного поглощения и поляризационного самовоздействия в фотоннокристаллических микрорезонаторах в спектральной окрестности микрорезонаторной моды. Возрастание нелинейно-оптических эффектов обусловлено усилением локальных оптических полей при пространственной ло кализации излучения в микрорезонаторной моде или выполнении условий фазового синхронизма вблизи края фотонной запрещенной зоны в магнитофотонных микрорезонаторах [23].

По теме диссертационной работы опубликовано более 40 работ. Некото рые из них приведены ниже в списке литературы.

Литература 1. Т.В. Мурзина, Т.В. Мисюряев, Ю.Г. Фокин, С.П. Палто, С.Г. Юдин, О.А. Акципетров. Поверхностный фазовый переход в многослойных по лимерных ленгмюровских пленках. Письма в ЖЭТФ, 78, с. 160 (2003).

2. O.A. Aktsipetrov, L.M. Blinov, V.M. Fridkin, T.V. Misuryaev, T.V.

Murzina, S.P. Palto, S.G. Yudin. Two-dimensional ferroelectricity and second 10 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – harmonic generation in PVDF Langmuir-Blodgett films. Surf. Sci. 454-456, 1016 (2000).

3. O.A. Aktsipetrov, T.V. Misuryaev, T.V. Murzina, S.P. Palto, N.N. Petuk hova, V.M. Fridkin, Yu.G. Fokin, and S.G. Yudin. Two-dimensional ferroelec tricity and phase transitions in PVDF Langmuir-Blodgett films probed by sec ond-harmonic generation. Integrated Ferroelectrics, 35, 23 (2001).

4. Yu.G. Fokin, T.V. Misuryaev, T.V. Murzina, S.P. Palto, N.N. Petukhova, S.G. Yudin, and O.A. Aktsipetrov. Two-dimensional ferroelectricity in monolayer PVDF Langmuir Blodgett films studied by optical second-harmonic generation. Surf. Sci. 507-510, 719 (2002).

5. T. V. Murzina, S. A. Savinov, A. A. Ezhov, and O. A. Aktsipetrov, I. E.

Korsakov, I. A. Bolshakov, and A. R. Kaul. Ferroelectric properties in KNbO thin films probed by optical second harmonic generation. Applied Phys. Lett., 89, 062907 (2006).

6. M.S. Kartavtseva S.A. Savinov O.Yu. Gorbenko T.V. Murzina, A.R. Kaul A. Barthlmy. BiFeO3 thin films prepared using metalorganic chemical vapor deposition. Thin Solid Films, 515, 6416 (2007).

7. M.S. Kartavtseva, O.Yu. Gorbenko, A.R. Kaul, A.R. Akbashev, T.V.

Murzina, S. Fusil, A. Barthelemy, F. Pailloux. BiFeO3 thin films prepared by MOCVD. Science Direct, 201, 9149 (2007).

8. T.V. Murzina, E.A. Ganshina, V.S. Guschin, T.V. Misuryaev, and O.A.

Aktsipetrov. Nonlinear Magneto-Optical Kerr Effect and Second-harmonic Generation Interferometry in Co-Cu Granular Films. Appl. Phys. Lett. 73, (1998).

9. O.A. Aktsipetrov, T.V. Murzina, E.M. Kim, R.V. Kapra, A.A. Fedyanin, M. Inoue, A.F. Kravets, S.V. Kuznetsova, M.V. Ivanchenko, and V.G. Lifshits.

Magnetization-induced second- and third-harmonic generation in magnetic thin films and nanoparticles. J. Opt. Soc. Am. B, 22, 137 (2005).

10. T.V. Murzina, A.A. Nikulin, O.A. Aktsipetrov, J.W. Ostrander, A.A.

Mamedov, N.A. Kotov, M.A.C. Devillers, and J. Roark. Nonlinear magneto optical Kerr effect in hyper-Rayleigh scattering from layer-by-layer assembled films of yttrium iron garnet nanoparticles. Appl. Phys. Lett. 79, 1309 (2001).

11. T.V. Murzina, G.B. Khomutov, A.A. Nikulin, Th. Rasing, and O.A.

Aktsipetrov. Hyper-Rayleigh scattering in Gd-containing LB superstructures. J.

Opt. Soc. Am. B 17, 63 (2000).

12. T.V. Murzina, E.M. Kim, R.V. Kapra, O.A. Aktsipetrov, A.F. Kravets, M.

Inoue, S.V. Kuznetsova, M.V. Ivanchenko, V.G. Lifshits. Magnetization induced optical third-harmonic generation in Co and Fe nanostructures. Phys.

Rev. B, 73, 140404(R) (2006).

13. I.A. Kolmychek, T.V. Murzina, S. Fourier, J. Wouters, V.K. Valev, T.

Verbiest, O.A. Aktsipetrov. Second harmonic generation in core(shell) -Fe2O nanoparticles. Solid State Phenomena, 152-153, 508 (2009).

Подсекция «Оптика и лазерная физика»

14. T.V. Murzina, T.V. Misuryaev, A.F. Kravets, J. Gьdde, D. Schuhmacher, G. Marowsky, A.A. Nikulin, and O.A. Aktsipetrov. Nonlinear magneto-optical Kerr effect and plasmon-assisted second-harmonic generation in magnetic nanomaterials exhibiting giant magnetoresistance. Surf. Sci. 482-485, (2001).

15. T.V. Murzina, T.V. Misuryaev, A.A. Nikulin, O.A. Aktsipetrov, and J.

Gdde. Correlation between GMR and nonlinear magneto-optical Kerr effect in granular films. J. Mag. Mag. Mat. 258-259, 99 (2003).

16. Т.В. Мурзина, Е.М. Ким, C.Е. Мацкевич, О.А. Акципетров, А.Ф.

Кравец, А.Я. Вовк, Генерация магнитоиндуцированной третьей оптической гармоники в магнитных наногранулярных пленках: корреляция с гигант ским магнитосопротивлением. Письма в ЖЭТФ, 79, вып. 4, 190 (2004).

17. Е.М. Ким, С.С. Еловиков, Т.В. Мурзина, О.А. Акципетров, М.А. Ба дер, Г. Маровский, Генерация гигантской третьей оптической гармоники в островковых пленках серебра. Письма в ЖЭТФ, 80, вып. 8, с. 600- (2004).

18. E.M. Kim, S.S. Elovikov, T.V. Murzina, O.A. Aktsipetrov, M.A. Bader, G. Marowsky.. Surface-Enhanced Optical Third-Harmonic Generation in Ag Island Films. Phys. Rev. Letters, 95, 227402 (2005).

19. O.A. Aktsipetrov, T.V. Dolgova, A.A. Fedyanin, T.V. Murzina, M. Inoue, K. Nishimura, and H. Uchida. Magnetization-induced second-and third harmonic generation in magnetophotonic crystals. J. Opt. Soc. Am. B, 22, (2005).

20. О.А. Акципетров, Р.В. Капра, Т.В. Мурзина, А.А. Рассудов, К. Ни шимура, Х Учида, М. Иноуэ. Генерация магнитоиндуцированной третьей гармоники в магнитных фотонных микрорезонаторах. Письма в ЖЭТФ, 77, с. 639 (2003).

21. T.V. Murzina, R.V. Kapra, T.V. Dolgova, A.A. Fedyanin, O.A.

Aktsipetrov, K. Nishimura, H. Uchida, and M. Inoue. Magnetization-induced second-harmonic generation in magnetophotonic crystals. Phys. Rev. B 70, 012407 (2004).

22. T. V. Murzina, E. M. Kim, R. V. Kapra, I. V. Moshnina, O.A. Aktsipet rov, D.A. Kurdyukov, S.F. Kaplan, V.G. Golubev, M.A. Bader, G. Marowsky.

Magnetophotonic crystals based on yttrium-iron-garnet infiltrated opals: Mag netization-induced second-harmonic generation. Applied Phys. Letters, 88, 022501 (2006).

23. И.Э. Раздольский, Р.В. Капра, Т.В. Мурзина, О.А. Акципетров, М.

Иноуэ. Кубичные эффекты самовоздействия в фотонно-кристаллических микрорезонаторах. Письма ЖЭТФ, 84, вып. 8, 529-532 (2006).

12 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – ШИРОКОДИАПАЗОННОЕ ОТРАЖЕНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ ОТ 1D ФОТОННЫХ КРИСТАЛЛОВ ФИБОНАЧЧИ Аспирантка Грушина Н.В., вед.программист Зотов А.М., профессор Короленко П.В., инженер Мишин А.Ю.

В оптике фотонных структур большое внимание уделяется эффекту широкодиапазонного отражения излучения от 1D фотонных кристаллов Фибоначчи, в роли которых часто выступают диэлектрические многослой ные системы (МС). Указанный эффект связан с возможностью обеспечить высокий коэффициент отражения световых волн при всех углах падения и в достаточно широком спектральном интервале. Возможность его реализа ции применительно к МС Фибоначчи рассматривалась в литературе на ос нове различных подходов [1-2]. Среди этих подходов можно выделить та кие, которые основываются либо на применении повторяющихся блоков элементов, либо на внесении в систему различного рода (иногда случай ных) возмущений. Такие подходы позволяют в ряде случаев значительно расширить диапазон длин волн, на котором коэффициенты отражения ока зываются близкими в единице. Тем не менее, обозначенная проблема со храняет свою актуальность с точки зрения поиска дополнительных воз можностей для более эффективного широкодиапазонного отражения волн.

Эти возможности в значительной степени связаны с появлением новых технологий, позволяющих изготовлять качественные МС, насчитывающие несколько сот слоев [3]. В данной работе на основе численного моделиро вания проведен анализ особенностей широкодиапазонного отражения от систем с различными параметрами и разным количеством слоев. Рассмот рены также возможности улучшения характеристик отражения от МС за счет вариации толщин ее слоев.

Сразу отметим, что применительно к МС Фибоначчи отсутствует проблема эффективного отражения излучения в узких диапазонах частот излучения. Если центральные частоты этих диапазонов известны, то не представляет большого труда изготовить соответствующую МС. Сказан ное иллюстрирует рис. 1, на котором изображены распределения коэффи циентов отражения четвертьволновой МС из 34 слоев по частотам и углам падения для s-поляризации излучения. Распределения построены в пред положении, что чередуются слои со значениями показателей преломления Nl = 1,44 и N h = 3,35. Рис. 1,а выполнен в трехмерном представлении, а рис. 1,б – в двумерном. На рис. 1,б проведены две прямые вертикальные линии (штрих-пунктир), положения которых соответствуют центральным частотам спектральных интервалов, в пределах которых достигается высо кий коэффициент отражения при всех углах падения излучения. Первая из них расположена в левой по отношению к частоте = 1 широкой запре Подсекция «Оптика и лазерная физика»

щенной зоне и соответствует центральной частоте = 0,84, вторая распо ложена в правой широкой зоне, ее центральная частота равна – = 1,4 ( – нормированная частота = 0, где – циклическая частота излучения, 0 – частота, при которой оптическая толщина слоев составляет четверть волны). Из приведенных распределений следует, что наилучшие условия для высоких значений коэффициентов отражения под разными углами су ществует в области левой запрещенной зоны. Диапазон частот, в котором проявляется почти 100-процентное отражение независимо от угла падения, для этой зоны составляет 0,65 0,88. В правой запрещенной зоне диапа зон частот высокого отражения резко уменьшается.

Рис. 1. Распределение коэффициента отражения МС по частотам излучения и углам па дения (s-поляризация). а – 3D распределение;

б – 2D распределение (светлые зоны со ответствуют большим значениям коэффициента отражения) Для p-поляризации излучения распределения коэффициента отраже ния имеют схожий характер. Однако в этих распределениях существуют отдельные локальные области, где коэффициент отражения может прини мать более низкие значения.

Расширить спектральную область полного отражения излучения с s и p-поляризациями можно путем внесения изменений в структуру МС. В процессе выполнения данной работы рассматривались разные варианты.

Среди них: регулярное чередование блоков МСФ с определенной последо вательностью слоев, а также внесение фиксированного или случайного рассогласования в оптическую толщину слоев с разным значением показа теля преломления. Все эти способы наряду с достоинствами обладают и рядом недостатков. Численное моделирование показало, что наиболее уни версальным и достаточно простым с точки зрения практической реализа ции является способ расширения спектрального диапазона, основанный на внесении линейного тренда в оптическую толщину слоев. При наличии та кого тренда фазовые набеги в слоях описываются выражением j = + k ( j 1), где j - номер слоя;

- фазовый набег в первом слое;

коэф 14 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – фициент k, характеризующий увеличение толщины слоев c ростом j, удобно задать в виде k = ( ), где J – число слоев в системе. Из при 2 J веденных выражений видно, что при = 2 фазовые набеги в слоях будут одинаковыми и равными 2 (случай четверть-волновой системы). Путем изменения можно найти оптимальное значение k, обеспечивающее мак симальную ширину спектральной области с максимальным отражением при разных углах падения. Выполненные оценки показали, что наилучший результат достигается при = 0, 65 независимо от числа J слоев в систе ме. Например, для МС из 34 слоев при всех углах достигается коэффици ент отражения на уровне не меньшем, чем 0,99, если 0,61 0,97. Ширина этого спектрального интервала почти вдвое превосходит ширину интерва ла, соответствующую невозмущенной системе. Еще более расширить спектральную область с высокими значениями коэффициента отражения можно путем увеличения числа слоев МС.

При проведении расчетов было обнаружено, что для достижения широкодиапазонного отражения линейное изменение толщин можно заме нить на ступенчатое изменение. Такой вариант приводит практически к тому же самому результату, но гораздо проще реализуется технически.

Прием, основанный на внесении изменений в толщины слоев, позво ляет решить еще одну проблему, относящуюся к разработке модуляторов фазы на основе МС. Было установлено, что этот прием позволяет форми ровать в спектральном диапазоне, характеризуемом высоким коэффициен том отражения, области с резким изменением фазы отраженного сигнала.

Их наличие и обусловливает возможность эффективной модуляции фазы при малых изменениях геометрии системы без внесения изменений в ин тенсивность отраженной волны.

Таким образом, представленный в данном разделе материал свиде тельствует о перспективности предложенного метода улучшения широко диапазонного отражения посредством внесения изменений в оптические толщины слоев.

Литература 1. Dong J.W., Han P., Wang H.Z. // Chin. Phys. Lett, v.20, №11 (2003) p.1963– 1965.

2. Barriuso A.G., Monzon J.J., Sanchez-Soto L.L., Felipe A. // Optics express, v.13, №11 (2005) p.3913–3917.

3. Pavesi L., Gaburro Z. et. al. // Optics and Laser in Engineering v.39 (2003) p.345-368.

Подсекция «Оптика и лазерная физика»

СВЯЗЬ РЕКОРДНОГО СЦИНТИЛЛЯЦИОННОГО ВЫХОДА ИОДИДА ЛЮТЕЦИЯ С ЭФФЕКТИВНЫМ КАНАЛОМ ОЖЕ РЕЛАКСАЦИИ ДЫРОК, СОЗДАВАЕМЫХ НА 4F УРОВНЕ ЛЮТЕЦИЯ Вед.науч.сотр. Васильев А.Н., аспирант Марков И.А.

Введение В последние два десятилетия происходил интенсивный поиск и иссле дование новых высокоэффективных сцинтилляционных кристаллов. Эти исследования проводились из-за повышения требований к сцинтилляторам для точной калориметрии в физике высоких энергий, для медицинских применений, геофизических исследований и других научных и промыш ленных приложений. В частности, пристальное внимание уделяется кри сталлам, активированным церием, из-за быстрого разрешенного 5d-4f пе рехода в трехвалентном церии, хорошем световом выходе и энергетиче ском разрешении. В ряде кристаллов, активированных церием, квантовый выход очень велик, приближаясь к теоретическому пределу. Рекордсменом является иодид лютеция, где квантовый выход достигает 100000 фото нов/МэВ [1], что можно объяснить только, если все этапы процесса сцин тилляции являются высокоэффективными. В нашем докладе мы рассмот рим одну из главных причин столь рекордного выхода, связанную с новым каналом переноса энергии к экситонам и напрямую к церию – процессом Оже, когда дырки Lu 4f релаксируют в валентную зону с одновременным созданием дополнительного экситона или возбуждения на церии.

Дополнительный канал переноса энергии в LuX3, связанный с особенностями электронной структуры Известно, что эффективность сцинтилляции возрастает в следующем ряду матриц, активированных церием: LuCl3 LuBr3 LuI3. Было предпо ложено, что при комнатной температуре перенос энергии посредством раздельной электронно-дырочной диффузии является доминирующим ме ханизмом в LuCl3:Ce3+ и LuBr3:Ce3+, тогда как при более низких темпера турах диффузия и последующий захват автолокализованных дырок (STH), вероятно, становится более важной. Однако, роль различных механизмов переноса энергии в LuI3:Ce3+ до сих пор остается неясной.

Для объяснения высокой эффективности LuI3:Ce3+ мы использовали следующие гипотезы: (a) дополнительный канал переноса энергии в ре зультате релаксации дырки на Lu 4f уровне;

(b) эффективный захват дырки I 5p церием Ce3+ в LuI3;

(c) эффективный перенос энергии от автолокализо ванного экситона (STE) к Ce3+ в LuI3. В настоящем докладе остановимся только на первом факторе.

16 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – Анализ электронной структуры лютециевых галоидов проводился на основании расчетов методом функционала плотности.

Результаты этих расчетов приведены в [2]. Валентная зона в галоидах лютеция довольно узкая (около 3 эВ). Так как зона проводимости состоит преимущественно из Lu3+5d состояний, то положение Lu3+ 4f зоны может быть оценено около 10 эВ ниже дна зоны проводимости. Несложная арифметика показывает, что зона Lu3+ 4f должна находится от 0.5 эВ (для LuCl3) до 2 эВ (для LuI3) ниже дна валентной зоны. Состояние дырки в пределах Lu3+ 4f зоны явля ется метастабильным, и она должна перейти X– np зону. Рис. 1 показывает, что лишняя энергия в переносе может быть освобождена или как энергия достаточно большого числа фононов (многофононный процесс), или как энергия электронного возбуждения (процесс Оже). Если для LuCl3 величи на зазора достаточно мала, и в этом кристалле превалирует многофононная релаксация остовной дырки без создания дополнительного возбуждения, то в кристалле LuI3 основным каналом релаксации остовной дырки должен стать канал Оже с созданием дополнительного экситона или возбужденно го состояния церия. Таким образом, если в LuCl3 создание дырки на остов ной зоне приводит к одному конечному возбуждению, то в LuI3 – к двум.

Зона проводимости Lu 3+ 5d Многофононный Процесс процесс Оже виртуальный фотон Eg X– np Валентная зона Evc фононы E 3+ Спин-орбитально расщепленная зона Lu 4 f Рис. 1. Два пути релаксации дырки из зоны Lu3+ 4f в галоидах лютеция Эффективность создания дырок в зоне Lu3+ 4f во время каскада рассеивания Эффективность создания дырок Lu 4f13 может быть оценена в поляри зационном приближении, в котором процессы рассеивания электрона и дырки могут быть рассмотрены как испускание реальных (поперечных) или виртуальных (продольных кулоновских) фотонов с последующим их поглощением.

Первичный электрон высокой энергии создает вторичные электронно дырочные пары и экситоны в кристалле. Вторичные дырки распределены по остовным и валентной зонам. Глубокие дырки распадаются с созданием Подсекция «Оптика и лазерная физика»

электрона Оже и двух дырок в более высоких зонах. В этих процессах дырки создаются, в конечном счете, в валентной X– np зоне и Lu3+ 4f зоне.

Число состояний в Lu3+ 4f зоне равно 14, число состояний в X– np зоне рав но 18 (на одну молекулу) и, таким образом, полное количество дырок, соз данных в зоне Lu3+ 4f в процессах ионизации и каскадной релаксации в треке ионизирующей частице, может быть значительным. На рис. 2 приве ден коэффициент поглощения LuI3 вместе с парциальным поглощением Lu3+ 4f, оцененными с использованием базы данных EPDL97. Отношение этих кривых показано на правом рисунке. Этот график показывает, что ре альные или виртуальные фотоны с энергией от 30 до 60 эВ и от 100 до эВ создают Lu3+ 4f дырки с высокой эффективностью (вплоть до 70%).

Виртуальные фотоны с подобными энергиями могут быть созданы как при рассеивании электрона, так и при дырочных процессах Оже. Распределе ние виртуальных фотонов по энергии при неупругом рассеивании электро на пропорционально функции потери энергии Im(–1/) (пунктирная кривая на правом рисунке). Из перекрытия этой функции с частью созданных ды рок Lu 4f13 можно оценить, что около 9% рассеянных электронов высокой энергии напрямую создают Lu3+ 4f дырки (нужно заметить, что область от 100 до 700 эВ является существенной в данной оценке – полулогарифми ческая шкала графика делает это перекрытие менее очевидным). На рис. 3.

показаны выполненные нами результаты расчета распределения вторич ных дырок по валентной зоне и верхней остовной зоне лютеция, получен ные методом Монте-Карло. Эти расчеты также подтверждают оценку вы сокой эффективности создания дырок в зоне Lu3+ 4f.

Коэффициент поглощения, см 1.0 2. 0. 0. Доля дырок Lu4f 1. Полный 0. Im(-1/) 0. 0.5 1. 0. 0. 0. 10 0. с уровня Lu4f 0. 0.0 0. 10 100 1000 10 100 Энергия фотона, эВ Энергия фотона, эВ Рис. 2. Верхний график: коэффициент рентгеновского поглощения LuI3 (сплошная кри вая) и парциальный коэффициент поглощения для переходов с Lu3+ 4f. Доля дырок 4f13, создаваемых реальными или виртуальными фотонами различных энергий, показана сплошной кривой в правом графике. Пунктирная кривая показывает функцию потерь энергии Im(–1/). Энергии процессов Оже и рентгеновских фотонов флуоресценции по казаны штрихами Процессы Оже и рентгеновская флуоресценция, происходящие из ре лаксации глубоких остовных дырок, также приводят к созданию Lu 4f 18 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – дырок. Черные штрихи показывают реальные и виртуальные фотоны, ис пущенные при переходах между иодными и лютециваемыми остовными уровнями. Около 25% этих переходов соответствуют областям высокой эффективности создания верхних остовных дырок лютеция.

Валентная зонаCl 3p Зона Lu 4f Релаксация на фононах Зона Lu 4f Валентная зона I 5p Рис. 3. Рассчитанное мето дом Монте-Карло распреде ление дырок в LuCl3 (левый Релаксация с созданием рисунок) и LuI3 (правый) в дополнительных воз валентной зоне Xnp и зоне буждений Lu4f после каскада неупру гого рассеяния, начинающе гося с энергии фотона в эВ Заключение Предложено объяснение высокой эффективности сцинтилляторов на основе иодида лютеция за счет Оже-релаксации дырок, образуемых в 4f зоне лютеция, отщепленной от валентной зоны. Анализ эффективности процессов релаксации таких дырок согласуется с тенденцией повышения выхода в ряду LuCl3:Ce3+ LuBr3:Ce3+ LuI3:Ce3+.

Литература [1] M.D. Birowosuto, P. Dorenbos, J.T.M. de Haas, C.W.E. van Eijk, K.W. Krmer, H.U. Gdel, J. Lumin. 118, 308 (2006).

[2] A.Knizhnik, A.N.Vasil’ev, I.M.Iskandarova, A.V.Scherbinin, I.Markov, A.A.Bagatur’yants, B.Potapkin, A.Srivastava, J.Vartuli, S.Duclos, Mater. Res. Soc. Symp. Proc., v. 1111, Warrendale, PA, 2009, 1111-D08-09.

[3] D. E. Cullen, J. H. Hubbell, and L. Kissel, Lawrence Livermore Na tional Laboratory, UCRL–50400, v. 6, Rev. 5, (1997).

Подсекция «Оптика и лазерная физика»

ОПТИЧЕСКАЯ ФТОРИДНАЯ НАНОКЕРАМИКА Профессор Михайлин В.В., профессор Федоров П.П., аспирант Шапочкин Г.М.

Одним из наиболее серьезных инновационных достижений послед них лет в области лазерных материалов является разработка оксидной ла зерной керамики на основе алюмоиттриевого граната и оксида иттрия, по своим спектрально-генерационным характеристикам практически не усту пающей монокристаллам. Лазерная керамика обладает рядом преиму ществ, по сравнению с монокристаллами, а именно:

• возможность изготовления элементов больших размеров;

• улучшенные механические свойства;

• большие концентрации ионов-активаторов, при их равномерном рас пределении (например, Nd:YAG);

• возможность получения оптических сред для составов, которые труд но или невозможно приготовить в виде монокристаллов (например, Y2O3).

Поскольку решающий технологический прорыв фирмы «Коношима Кемикл» был достигнут в результате ис пользования процессов самоорганизации наночастиц, такой продукт получил назва ние нанокерамики. В настоящее время раз работка лазерной керамики успешно осу ществлена на ряде оксидных материалов.

Что же касается фторидной керамики, то уровень соответствующих разработок от стает, хотя первые образцы лазерной кера мики были получены именно на фторидах (СaF2:Dy3+) в самом начале лазерной эры, в середине 1960-х годов, фирмой Kodak (США).

Вместе с тем анализ тенденций развития современной фотоники показывает, что в ближайшие годы важную роль будут играть устройства на основе фторидных материа лов. Приготовление искусственной фторид ной керамики оптического качества осуще- Рис. 1. Микроструктура керами ствляется двумя методами. Первый, класси- ческих образцов CaF2: а - керами ка, полученная методом горячего ческий метод, заключается в спекание прессования, b – природная кера предварительно подготовленного порошка. мики Суранского месторождения Данный метод позволяется равномерно 20 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – распределить примесные ионы по объему образца. Второй, метод горячего прессования, заключается в сжатии монокристаллического образца, при температуре плавления вещества в контролируемой атмосфере. Также в России имеется уникальное Суранское месторождение (Южный Урал) бесцветного оптического флюорита (CaF2), который обладает скрытокри сталлической структурой и фактически представляет собой природный аналог оптической керамики. Зеренная структура керамики, выявленная методом химического травления серной кислотой, представлена на рис. 1.

Характерные размеры зерна составляют R ~ 6080 мкм. Исследования ме тодом атомно-силовой микроскопии выявили слоистую структур каждого зерна (рис. 2), с расстоянием между слоями менее 100 нм, что, по видимому, связано с процессами двойникования [1]. Структура двойнико вания имеет размеры, порядка, 30 нм. Экспериментальное исследование спектрально-люминесцентных свойств образцов искусственной нанокера ми CaF2, BaF2 и BaF2:Се3+, а так же природной керамики CaF2 Суранского месторождения было проведено на установке SuperLumi (HASYLAB, Гам бург, Германия) [2]. Концентрация иона Се3+ в образце BaF2:Се3+ состав ляет 0.12 мол. %. Образцы искусственной нанокерамики были получены методом горячего прессования из монокристаллов соответствующего со става в ГОИ им. С.И. Вавилова и имели полированные поверхности. Спек тры люминесценции исследуемых образцов, измеренные при одинаковом спектральном разрешении, представлены на рис. 3. Люминесценция об разца BaF2:Се3+ представлена в виде дуплета свечения иона Се3+ с макси мумами на 308 и 325 нм, природой которых являются переходы с нижних 5d - уровней в ионах Ce3+ на расщепленные спин-орбитальным взаимодей ствием 2F5/2 и 2F7/2 уровни основной конфигурации.

а б Рис. 2. Электронная сканирующая микроскопия скола образца искусственной оптиче ской керамики CaF2 (a) и тонкой структуры отдельных зерен (б) Люминесценция чистых матриц BaF2 и СaF2 так же представлены в виде широких полос свечения. Видно, что наибольшей интенсивностью, среди чистых матриц, обладает образец искусст-венной керамики CaF2, превышающей по максимуму интенсивность свечения природной кера Подсекция «Оптика и лазерная физика»

мики CaF2 почти в четыре раза. Интенсивность люми несценции активированной церием матрицы BaF2 по максимуму превышает ин тенсивность свечения чис той матрицы в 3 раза. При родой люминесценции чис тых матриц является свече ние автолокализованного эк ситона. Вид кинетики зату хания люминесценции (рис.4), при возбуждении эВ, пока-зывает, что проис- Рис. 3. Спектры люминесценции образцов оптиче ходит прямое возбуждение ских керамик BaF2, BaF2:Ce3+, CaF2 и природной ионов Се3+. При увеличение керамики Суранского месторождения CaF энергии возбуждения, пере дача энергии на Ce3+ начина ет происходит через собст венные дефекты матри-цы, о чем свидетельствует вид ки нетики с разгоранием (9 эВ).

Неэкспоненциальный вид кинетики, при даль-нейшем повышении энергии, указы вает что передача энергии на Ce3+ через матрицу неэффек тивна. Сравнение спектра льно-кине-тических характе- Р ис.4. Кинетика затухания люминесценции ристик нанокерамик CaF2, 5d 4f переходов иона Ce3+ в BaF2:Ce3+ 3+ BaF2 и BaF2:Се с монокри сталлами того же состава в области спектра вакуумного ультрафиолета, показывает, что нанокерамика по своим свойствам не уступает монокристаллу. Нанокерамика BaF2, акти вированная ионом Се3+, обладает эффективной и быстрой (~30 нс) люми несценцией. Результаты экспериментальных исследований пока-зывают, что нанокерамика является пригодным материалом для исполь-зования в области вакуумного ультрафиолета. Учитывая тот факт, что нанокерамика по ряду своих физических и механических свойств не уступает монокри сталлу и даже превосходит его, и то, что ее лю-минесцентные свойства не отличаются от монокристаллических, делают ее перспективным материа лом для использования вместо монокристаллов.

22 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – Литература 1. Басиев Т.Т., Дорошенко М.Е., Конюшкин В.А., Осико В.В., Федо ров П.П., Дукельский К.В., Миронов И.А., Демиденко В.А., Смирнов А.Н.

Фторидная оптическая нанокерамика // Изв. РАН. сер.хим. №5 (2008) С.

863-873.

2. Zimmerer G. Status report on luminescence investigations with synchro tron radiation at HASYLAB // Nucl. Instr. and Meth. V.308 (1991) p.178-186.

СИСТЕМА ПОЛУЧЕНИЯ ТРЕХМЕРНОГО ИЗОБРАЖЕНИЯ ОБЪЕКТОВ НА ОСНОВЕ ПИКОСЕКУНДНОГО ЛАЗЕРА И ВРЕМЯ-ПОЗИЦИОННО-ЧУВСТВИТЕЛЬНОГО ДЕТЕКТОРА ИЗЛУЧЕНИЯ Профессор Александров А.Ф., профессор Сысоев Н.Н., ст. науч. сотр.

Юсупалиев У., ст. науч. сотр. Шутеев С.А., физик Юсупалиев П.У.

Введение. Существует ряд важных практических задач, для решения которых требуется получать послойное изображение обозреваемого про странства. Такими задачами являются: наблюдение объектов в мутных сре дах (в тумане, под водой);

получение изображения кожных и подкожных локализаций человека для ранней диагностики онкологических заболева ний;

разработка перспективных космических систем поиска малых объек тов и слежения за ними;

создание интеллектуального зрения роботизиро ванных систем. Система получения послойного изображения обозреваемого пространства включает в себя импульсный лазер, ЭОП, ПЗС-матрицу, бы стродействующую измерительную электронику и специализированное про граммное обеспечение для обработки информации с использованием мето да стробирования ЭОП, который существенно улучшает соотношение сиг нал/шум. Для такой системы основными характеристиками являются дли тельность стробирования tc и время задержки импульса строба относи тельно импульса облучения (лазера) tз=2Z/c, где Z – расстояние от облуча теля до объекта, а с скорость света в среде. Меняя величину tз, можно по лучать изображение обозреваемого пространства по слоям. Глубина слоя равна Z=(сtc)/2. Если tc10 пс (Z 1,5 мм) и шаг задержки tз 10 пс, то можно утверждать о получении трехмерного изображения, так как появ ляется возможность получения пространственного рельефа исследуемого объекта с точностью 1,5 мм.

Идея стробирования сигнала в установках с ЭОП возникла еще при по явлении импульсных лазеров, однако реализовать ее на практике оказалось сложно. Так, в лазерной системе видения [1] величина tc составила ~ Подсекция «Оптика и лазерная физика»

нс, что соответствует глубине слоя ~75 м. По этой проблеме улучшение ре зультатов достигнуто в работах [2, 3]: tc=500 пс (Z = 7,5 см), равной дли тельности импульса излучения лазера с шагом изменения 100 пс (слой че рез 3 см).

Попытка дальнейшего уменьшения величины tc наталкивается на трудности принципиального характера: необходимо учитывать время за держки электрического сигнала в элементах ЭОП. При диаметре микрока нальной пластины (МКП) 25 мм время распространения электрического сигнала с одного конца до другого составляет 83 пс, что сравнимо с дли тельностью строба. Это обстоятельство также отражается на процессе стро бирования ЭОП: функция стробирования промежутка фотокатод – МКП при подаче высоковольтного импульса (амплитудой 400 1000 В) полно стью восстанавливается только через время 100 пс после начала стробиро вания. Для получения слоя глубиной Z = 1,5 мм требуется величина tc = 10 пс. В настоящее время генерация высоковольтного импульса с такими характеристиками представляется сложной задачей вследствие существова ния паразитных индуктивности, емкости и сопротивления элементов пред полагаемого генератора.

Для преодоления указанных недостатков авторами в работах [4-6] предложен другой принцип получения послойного изображения обозревае мого пространства в оптическом диапазоне спектра. Такой принцип реали зован на основе нового метода одновременного измерения координат (X, Y) и момента поступления tз=2Z/c отдельных фотонов лазерного излучения, отраженных от элементов поверхности объекта. Одновременное измерение величин X, Y и tз проводится с помощью нового время позиционночувствительного детектора излучения (ВПЧД) [7], работающего в однофотонном режиме.

Рассмотрим подробнее возможности метода выделения произвольного слоя, используемого при получении послойного изображения.

Обоснование метода выделения произвольного слоя из интеграль ного по дальности изображения. Требуется получать изображение объек та с пространственными координатами точек его поверхности. При этом особую актуальность приобретает вопрос о величине длительности регист рации оптического сигнала к.

При получении изображения объекта любая система получения изо бражения (СПИ) за время к, помимо полезного сигнала N0(,к), регист рирует NN(,к) фоновых фотонов из поля зрения системы, Nob1(,к) и Nob2(,к) фотонов, рассеянных на атмосферных образованиях и отражен ных от поверхностей посторонних предметов, расположенных за и перед рассматриваемым объектом (с координатой Z0):

N(,к) = N0(,к) + NN(,к) + Nob1(,к) + Nob2(,к), (1) 24 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – где N0(,к) количество фотонов, отраженных от точек поверхности рассматриваемого объекта с координатой Z0, – полоса пропускания ин терференционного фильтра. Объем, из которого собираются фоновые фо тоны, представляет собой шаровой сектор с вершиной в центре оптическо го блока СПИ и радиусом ZК= к·c. Поэтому количество фоновых фотонов NN за время к при предположении, что они распределены в пространстве изотропно, оценивается как:

NN(,к)= nn ( )e ( )Z k ( c k ) 0 ( )( Z k Z 0 ) n Z i Z ( 1 3 ) i e( Z k Zi )( 1 3 ), = e i ZK ZK 3 (2) где – телесный угол поля зрения входной оптики системы, nn() – спек тральная плотность фоновых фотонов в единице объема, 0 и i – телесные углы, под которыми видны рассматриваемый объект и i-ый посторонний объект с координатой Zi, () – коэффициент ослабления излучения атмо сферой. Спектральная плотность фоновых фотонов nn() и коэффициент ослабления () в пределах полосы пропускания интерференционного фильтра будем считать постоянными. Соотношение (2) справедливо для телесных углов 0 и i, которые между собой не перекрываются.

Из (2) следует, что снижение уровня фона можно добиться за счет уменьшения спектральной плотности фоновых фотонов nn(), величины телесного угла поля зрения, спектральной полосы пропускания фильтра и длительности регистрации оптического сигнала к. Способы снижения уровня фона, помимо уменьшения длительности регистрации к, широко используются в существующих СПИ. Рассмотрим влияние величины к на уровень фона для СПИ.

Для получения изображения объекта с линейным размером Z = 3 мм по глубине обозрения требуется длительность регистрации системы tZ = 2Z/c = 20 пс. При длительности регистрации, значительно превышающей это значение, такой как, например, у видеосистемы или ЭОП (длительности их «кадра»), при получении изображения объекта с размером Z = 3 мм кроме фоновых фотонов в рассматриваемом объеме VZ поля зрения с ха рактерным размером Z накапливаются фоновые фотоны из других облас Z 1 определим отноше тей поля зрения. Исходя из выражения (2), при Z ние количества таких фотонов к количеству фоновых фотонов в рассмат риваемом объеме VZ без учета фотонов от посторонних предметов:

( 1 / 3 ) Z K VZ c k K. (3) VZ 3Z 0 tZ Подсекция «Оптика и лазерная физика»

Из формулы (3) видно, что при получении изображения исследуемого объ екта с размером Z = 3 мм, расположенного на расстоянии Z0 = 100 м, ви деосистема с к=410-2 с накапливает в 1021 раз большее количество фоно вых фотонов по сравнению с неизбежным фоном (из объема VZ). Для ЭОП при его длительности стробирования к10-7 с соответствующее от ношение равно 3·103. Таким образом, сокращение длительности регист рации сигнала к является одним из эффективных методов снижения уров ня фона в СПИ, что связано с сильной зависимостью между величинами NN и к: кубической зависимостью NN ~ k3.

Таким образом, с помощью любой СПИ можно получать интеграль ное изображение по дальности ZК= к·c.

Например, для видеосистемы в полосе прозрачности атмосферы величина ZК составляет 12000 км, а для ЭОП при длительности стробирования к 10-7 с ZК ~ 30 м. Соответст венно, для СПИ, у которой к=10-11 10-10с, значение ZК будет в пределах 330 мм. Уменьшение длительности регистрации оптического сигнала к в пределе приводит к регистрации моментов поступления отдельных фото нов. Другими словами, у такой СПИ должно появиться совершенно новое свойство: возможность одновременного измерения двух координат фото нов (плоское изображение) и момента их поступления. А при наличии им пульсной подсветки c короткой длительностью, синхронизированной с та кой СПИ, появляется возможность одновременного измерения трех коор динат точек поверхности исследуемого объекта, от которых отражаются фотоны.

Из (1) и (3) следует, что если из полученного изображения отсечь шумовые фотоны для исследуемого объекта и фотоны от посторонних предметов, то отношение сигнал/шум N 0 (, k ) N N (, k ) + N ob1(, k ) + N ob 2 (, k ) N 0 (, k ) сводится к выражению, где NN(,к) = NN(,к) + N N (, k ) NN1(,к), NN1(,к) – количество фоновых фотонов из поля зрения сис темы за вычетом выбранного объема VZ, NN(,к) – количество неиз бежных фоновых фотонов из этого объема. Так как NN(,к) NN1(,к) + Nob1(,к) + Nob2(,к), то величина отношения сигнал/шум существенно повышается. Отсекание шумовых фотонов и фотонов от по сторонних предметов в СПИ можно осуществить за счет выделения нужно го слоя из интегрального по дальности изображения.

Метод выделения слоя из интегрального изображения реализован нами в системе «ВПЧД пикосекундный лазер».

26 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – Реализация системы «ВПЧД пикосекундный лазер». Система «ВПЧД пикосекундный лазер» измеряет координаты (,, z) отдельных фотонов, отраженных от точек поверхности объектов с координатами (X, Y, Z), находящихся в поле зрения оптической системы ВПЧД. Процедура измерения координат точек поверхности наблюдаемых объектов прово дится следующим образом. Оптический сигнал, формируемый отражен ными от объекта фотонами излучения лазера, преобразуется в электрон ный сигнал, который затем оцифровывается. В блоке вычисления коорди нат этой системы с помощью оцифрованных сигналов проводится проце дура вычисления координат фотонов по заданному алгоритму, а координа ты накапливаются в массиве данных. Этот массив представляет собой связное множество координат точек X,Y и времени t их регистрации от момента посылки последнего импульса лазера: {(Xi, Yi, ti), i – порядковый номер фотона}. Множество фотонов, для которых t совпадает или лежит в заданном интервале времени t ± t, формирует изображение плоского слоя, находящегося на расстоянии Z = (с·t)/2. Толщина плоского слоя Z оче видно равна ct. Поскольку точность измерения координаты Z системой «ВПЧД – пикосекундный лазер» составляет ~ 3 мм, то толщина слоя Z не может быть меньше точности измерения дальности Z: (Z)MIN 3 мм.

В рассматриваемой системе на аппаратном и программном уровнях реализованы две составляющие указанного метода:

выделение произвольного слоя из полученного интегрального по дальности изображения (по координате Z), что позволяет определять абсо лютные геометрические размеры исследуемого объекта без априорных данных о нем [8] (см. рис. 1), чего нельзя добиться с помощью сущест вующих СПИ;

регистрация пространственного распределения фотонов, отраженных от выбранного плоского слоя, находящегося на расстоянии Z0.

Для демонстрации новых возможностей системы, которая позволяет регистрировать пространственное распределение фотонов, проводился эксперимент, в котором использовался сильно рассеивающий экран (мар ля), помещенный между ВПЧД и тестовыми объектами. Изображение по следних представлено на рис. 2. Изображения, полученные системой ВПЧД – лазер без марли за различное время при скорости счета импульсов 3·104 имп/c, показаны на рис. 3. При этом изображение объектов формиру ется за 0,51,0 с. Изображение в левой части рис. 3 является интегральным по дальности (по координате Z). Это есть сумма плоских изображений сло ев толщиной Z 3 мм в плоскости YX. А изображение в правой части рис. 3 представляет собой изображение тестовых объектов, разнесенных по дальности (по координате Z) в плоскости ZX. Видно, что по мере накопле ния сигнала улучшается качество изображения.

Подсекция «Оптика и лазерная физика»

Изображения тестовых объектов, полученные с помощью цифрового фотоаппарата и системы ВПЧД – лазер через три слой марли, приведены на рис. 4 и рис. 5 соответственно. Фотоаппарат помещался вместо ВПЧД.

Изображение на рис.5,а представляет собой интегральное по дальности изображение. Распознать объекты на этих изображениях не представляется возможным. Заметим, что изображения тестовых объектов, полученные через три слой марли видеосистемой и ЭОП в идентичных условиях, прак тически не отличаются от изображения на рис.4.

При обработке данных на рис. 5,б получено распределение величины сигналов по дальности (вдоль оси 0Z), которое представлено на рис. 6. Для тестовых объектов марля является посторонним предметом, и величина сигнала от нее соответствует члену Nob1(,к) в (1). В условиях экспери мента посторонний предмет за тестовым объектом отсутствует (Nob2(,к) =0). Из рисунка видно, что величина сигнала от марли (фона для тестового объекта) в 5,5 раз больше, чем величина сигнала от тестового объекта, что соответствует величине отношения сигнал/шум 0,18 для интегрального по дальности изображения (рис.5). Однако, если выбирать слой Z = Z Z1 = 2,572,4 м, внутри которого находятся тестовые объекты, и устано вить такой режим работы системы, при котором регистрируются только «меченые» фотоны, пришедшие из этого выбранного слоя, то фоновый сигнал от марли устраняется. При таком режиме работы системы уже через 2 минуты можно наблюдать изображение объектов (рис. 7). Отношение сигнал/шум, соответствующее выбранному слою Z, на момент t = 2 мин составляет ~ 2. То есть метод выделения нужного слоя приводит к увели чению отношения сигнал/шум более чем на порядок. Со временем количе ство накопленных полезных сигналов растет и при t=5 минут (рис.7) отно шение сигнал/шум равно ~ 5 (его рост составляет ~ 27,7). Следовательно, улучшается и качество изображения.

Таким образом, эксперимент показывает, что метод регистрации фо тонов, отраженных от выбранной области поля зрения системы получения трехмерного изображения, позволяет отсекать фоновые сигналы. Это, в свою очередь, приводит к существенному улучшению отношения сиг нал/шум, чего нельзя добиться существующими CПИ.

Улучшение разрешения по дальности системы «ВПЧД – пикосе кундный лазер». Эксперимент показал, что разрешение момента поступле ния отдельных фотонов t LSB макетного образца ВПЧД составило ~ 90 пс для одного импульса. Однако такое разрешение недостаточно для решения большинства прикладных задач. Анализ существующих методов измерения коротких интервалов времени (ИВ) позволяет выбрать оптимальный метод измерения с разрешением порядка 10 пс для практической реализации в системе «ВПЧД – пикосекундный лазер».

28 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – Рис. 1. Послойное изображение объекта сложной формы: (а)- интегральное по Z изображение, (б)- схематическое изображение объекта сверху. На рисунках (в), (г), (д) и (е) показаны изображения по слоям, находящихся на расстояниях z1, z2, z3 и z4 соответственно. На рисунке (е) видна тень от объекта на фоне шумо вых фотонов.

Подсекция «Оптика и лазерная физика»

Рис. 2. Тестовые объекты.

Известно несколько принципиально разных методов измерения ИВ:

численно-импульсный метод, метод заряда и разряда конденсатора, нони усный метод, метод цифровых линий задержек, интерполяционный метод.

Каждый из них имеет свой предел точности, диапазон измерений, свои дос тоинства и недостатки с точки зрения практической реализации. В резуль тате анализа существующих методов для измерителя ИВ системы «ВПЧД – пикосекундный лазер» был выбран интерполяционный метод, являющийся комбинированным.

30 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – Рис. 3. Изображение тестовых объектов при отсутствии рассеивающего эк рана (марли), полученное за различное время методом накопления.

Подсекция «Оптика и лазерная физика»

Рис. 4. Изображение тестовых объектов, полученное за тремя слоями марли цифровым фотоаппаратом.

Y Z X X а б Рис. 5. Изображение объектов за тремя слоями марли в плоскости ХY (а) и плоскости ZX (б).

32 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – Рис. 6. Распределение сигнал вдоль оси 0Z при наличии трех слоев марли между ВПЧД и тестовым объектом Этот метод используется, когда требуется высокое разрешение при от носительно большом диапазоне измерений. Измеряемый интервал времени разбивается на три отрезка. С помощью метода цифровых линий задержки измеряется начальный промежуток интервала времени (вблизи сигнала Старт) и конечный (в районе сигнала Стоп). Интервал времени, соответст вующий полным циклам основной серии импульсов между сигналами Старт и Стоп, измеряется численно-импульсным методом.

Метод цифровых линий задержки был сформулирован в работе [9], а затем доработан и применен в разработках TDC (Time to Digital Converter) в Европейском центре ядерных исследований (CERN) [10, 11].

Использование внутренней распространяющейся задержки сигнала яв ляется основой метода, при этом величина линии задержки соответствует минимальному кванту измерений, т.е. является величиной временного раз решения. Современные КМОП технологии позволили создать TDC на од ном кристалле с интерполятором и цепочкой линий задержки. Такие TDC отличаются высокой разрешающей способностью (до 10 пс), широким диа пазоном измерений (сотни микросекунд), слабой температурной зависимо стью, невысокими требованиями к источникам питания.

Измеритель ИВ для системы ВПЧД – пикосекундный лазер был создан на базе интегральной микросхемы TDC-GPX. В результате проведенной ра боты был реализован модуль, который имеет следующие характеристики:


• разрешающая способность t LSB – 10 пс;

Подсекция «Оптика и лазерная физика»

• минимальный интервал времени, необходимый для обработки ин формации перед последующим измерением («мертвое» время) – 5,2 нс;

• диапазон измерений ИВ – от 0 до 40 мкс.

Использование разработанного измерителя ИВ позволяет достичь точ ности измерения момента поступления отдельных фотонов 10 пс, что со ответствует точности измерения дальности до элемента поверхности на блюдаемого объекта 1,5 мм.

Заключение. 1. Создана новая система «ВПЧД пикосекундый ла зер», которая позволяет одновременно измерять три координаты (X,Y,Z) отдельных фотонов, отраженных от точек поверхности облучаемых лазер ным лучом объектов. Это дает возможность построениz трехмерного изо бражения поверхности исследуемого объекта с реальными координатами.

2. На аппаратном и программном уровнях эта система:

выделяет произвольный слой из полученного интегрального по дальности изображения (по координате Z) и регистрирует фотоны, отраженные (рассеянные) от выбранного плоского слоя, находящегося на расстоянии Z в реальном времени.

Выделение произвольного слоя из полученного интегрального по даль ности изображения объекта позволяет определять дистанционно его реаль ные трехмерные размеры.

Регистрация фотонов из выбранного плоского слоя с координатой Z существенно улучшает отношение сигнал/шум этой системы. Этот метод позволяет получать изображение объектов через сильно рассеивающий эк ран (через три слоя марли, см. рис.7), что невозможно реализовать с помо щью существующих систем получения изображения.

3. Физические принципы, разработанные для этой новой системы в видимом диапазоне спектра можно использовать в других диапазонах (микроволновом, террагерцовом, ИК, УФ и рентгеновском). Создание та кой системы в различных спектральных диапазонах существенно расши рит функциональные возможности этих диапазонов. Так, например, в рентгеновском диапазоне появляется возможность получения послойного изображения внутренней части твердых тел, а террагерцовом диапазоне возможность получения послойного изображения внутренних органов че ловека.

Реализация указанных физических принципов в других диапазонах потребуется создание компактных пикосекундных лазеров в этих диапазо нах спектра, получение новых материалов для время– позиционночувствительного детектора излучения, создание нового про граммного обеспечения и др.

34 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – Рис. 7. Изображение тестовых объектов за тремя слоями марли, полученное за различное время методом накопления.

Подсекция «Оптика и лазерная физика»

Литература [1] Карасик В.Е., Орлов В.М. Лазерные системы видения.- М.: МГТУ им.

Н.Э. Баумана. 2001.

[2] Busck J. and Heiselberg H. // Laser Radar Technology and Application IX.

Proc. of SPIE. 5412 (SPIE Bellingham. WA. 2004).

[3] Anderson J., Busck J and Heiselberg H. // Laser Radar Technology and Ap plication IX. Proc. of SPIE. 5791 (SPIE Bellingham. WA. 2005).

[4] Шутеев С.А. Диссертация на соиск. уч. степ. к.ф-м.н. - М.: МГУ, 2005.

[5] Юсупалиев У., Шутеев С.А., Стрепетов А.Н., Юсупалиев П.У. // При кладная физика. 2006. №6. С.123.

[6] Юсупалиев У., Шутеев С.А., Юсупалиев П.У.//Краткие сообщения по физике.2008.№ 6. С.21.

[7] Стрепетов А.Н., Шутеев С.А., Юсупалиев У. Время-позиционный де тектор излучения. Патент РФ № 2217708 от 27.11. 2003 г. Дата начала действия патента 05.02.2002 г. Заявка № 2002102781/28(003108). При оритет от 05.02.2002 г.

[8] Шутеев С.А., Михеев В.В., Соколов А.И., Юсупалиев П.У.// Приклад ная физика. 2003. № 3. С. 101.

[9] Rahkonen T.E., Kostamovaara J.T.//IEEE Journal of Solid-State Circuits.

1993. V.28(8). P. 887.

[10] Christiansen J. // IEEE Journal of Solid-State Circuits. 1996. V.31(7). P.

952.

[11] Mota М., Christiansen J. // IEEE Journal of Solid State Circuits. 1999.

V.34(10). P. 1360.

38 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – Подсекция:

РАДИОФИЗИКА, ФИЗИЧЕСКИЯ ЭЛЕКТРОНИКА И АКУСТИКА Сопредседатели профессор А.Ф.Александров, профессор А.П.Сухоруков, профессор А.И. Коробов Подсекция «Радиофизика, физическая электроника и акустика»

НЕЭКВИДИСТАНТНЫЕ РЯДЫ НАЗЕМНЫХ И СПУТНИКОВЫХ ИЗМЕРЕНИЙ НА ФОНЕ ШУМОВЫХ ПРОЦЕССОВ.

Ведущий электроник Шахпаронов В.М.

Измерения любых физических величин неизбежно сопровождаются дестабилизирующими или шумовыми процессами. Наибольшие затрудне ния возникают когда отношение величины полезного сигнала к величине шума близко или даже значительно меньше единицы. Для получения на дёжной информации и ослабления влияния шумов требуются методики эффективного выделения полезного сигнала. Спектральный анализ неэк видистантных временных рядов, то есть рядов, в которых результаты из мерений физических величин фиксируются через различные временные интервалы и даже имеют продолжительные разрывы по оси времени, ме тодом усреднения ординат на пробном периоде, позволяет выделить неко торые характерные скрытые периодичности [1]. Их анализ даёт полезную информацию о дестабилизирующих факторах.

Анализ тестовых данных иллюстрирует эффективность метода ус реднения ординат на пробном периоде. При наличии значительных разры вов во времени он позволяет выделить полезный сигнал при наличии шу мов, абсолютное значение амплитуды которых превышает полезный сиг нал на два порядка. Увеличение временных разрывов приводит к появле нию большого количества комбинационных периодов, среди которых вы деляется периодичность полезного сигнала. При малых разрывах она за метно превышает по амплитуде комбинационные периоды, при больших разрывах ближайшие к полезному сигналу периодичности сравниваются с ним по амплитуде.

Приёмники GPS позволяют получить большие массивы измерений, которые всегда сопровождаются наличием шумовых процессов. Источни ков таких шумов много. Некоторые из них трудно устранимы. При удач ном расположении приёмника он фиксирует большее количество спутни ков, что обеспечивает получение длительных эквидистантных рядов. Ана лиз периодичностей в таких рядах способствует выделению основных ис точников шумов в конкретных измерениях. При неудачной позиции при ёмника количество видимых спутников может снизиться до трёх и менее, что неизбежно ведёт к срыву измерений. Шум в таких измерениях возрас тает примерно на порядок, а ряды превращаются в неэквидистантные.

Измерения гравитационной постоянной на автоматизированной ус тановке позволили создать большие массивы измерений. Наличие шумо вых дестабилизирующих факторов ограничило точность экспериментов.

Спектральный анализ позволил выделить основные дестабилизирующие факторы, связанные с нестабильностью параметров окружающей среды.

40 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – Микросейсмы, воздействующие на точку подвеса крутильных весов, огра ничивали точность измерения периода колебаний, а флуктуации темпера туры смещали взаимное расположение взаимодействующих масс. Послед ний фактор привел к низкочастотным вариациям измеряемых значений гравитационной постоянной.

Развитие космической техники существенно расширяет область фи зических измерений. Появляются широкие возможности для постановки различных экспериментов, в том числе изучения шумовых процессов, из мерения гравитационной постоянной, исследования параметров гравита ционного поля Земли и других планет солнечной системы, регистрации параметров космического излучения. Измерения проводятся при наличии ряда дестабилизирующих факторов, которые накладывают на процесс шу мовой фон. Для получения надёжной информации и устранения шумов требуются методики эффективного выделения полезного сигнала. Спек тральный анализ выделил в данных служебной бортовой телеметрии ха рактерные периоды [2, 3]. Чётко выделяется период длительностью 103, минут. Его наличие строго обусловлено периодом обращения спутника во круг Земли. При обращении по орбите спутник заходит в тень Земли, при этом изменяются условия работы бортовых систем. Заметен период дли тельностью около 102 суток. Он обусловлен вращением спутника вокруг оси, направленной в надир. Обнаружен и более длительный период поряд ка 160 суток. Выделяются периоды, близкие по величине к полусуточному и суточному циклам. Их можно объяснить двухразовым включением бор товой аппаратуры в течение суток. Анализ выделяет дополнительный ряд минутных циклов, в которых основной период 103,9 минуты расширен или даже расчленён на два горба более длительными периодами.

Литература 1. Серебренников М.Г., Первозванский А.А. Выявление скрытых перио дичностей М.: Наука, 1965, 244 с.

2. Шахпаронов В.М., Пархомов А.Г., Карагиоз О.В. Телеметрия бортовых систем малого космического аппарата "Университетский"// Метрология.

2008. №4. С.2631.

3. Шахпаронов В.М., Пархомов А.Г., Карагиоз О.В. Спектральный анализ напряжения солнечных батарей малого космического аппарата "Универси тетский"// Измерительная техника. 2008. №8. С.3941.

Подсекция «Радиофизика, физическая электроника и акустика»

ОБОЛОЧЕЧНЫЕ МИКРОПУЗЫРЬКИ В МЕДИЦИНСКОЙ АКУСТИКЕ:

ВЫСОКАЯ НЕЛИНЕЙНОСТЬ, АКУСТИЧЕСКИЙ КОНТРАСТ, НОВЫЕ МЕТОДЫ ДИАГНОСТИКИ И ТОЧНОЙ ДОСТАВКИ ЛЕКАРСТВ Доцент Маков Ю.Н.

Работа обусловлена важным многоцелевым применением на данном этапе и новыми перспективными возможностями при использовании в ме дицинской акустике таких микро(нано)структур как оболочечные микро пузырьки, которые являются «продуктом» развития классической кавита ции в теоретическом и прикладном аспектах. Кавитационные эффекты практически всегда сопровождают использование ультразвука в медицин ских технологиях (диагностика, терапия и хирургия), что связано с образо ванием и динамикой газовых микропузырьков в биожидкостях, в биотка нях и внутри отдельных клеток при прохождении ультразвуковой волны.

В свою очередь, кавитация «вносит вклад» в структурно-функциональные изменения биологической системы при воздействии на нее ультразвука, а также влияет на ход акусто-медицинских процедур. Все это является предметом активного изучения медицинской акустикой, биофизикой и другими смежными науками [1]. Вместе с тем, проявление кавитационных эффектов при использовании ультразвука в медицине имеет еще один ас пект, который сегодня является скорее историческим (и полузабытым) фактом, но который положил начало нескольким важным медицинским технологиям. В 1967 г. совершенно случайно при проведении эксперимен та, преследующего другие цели, было обнаружено [2], что образовавшиеся в крови кавитационные пузырьки являются акустически контрастной сре дой для ультразвуковой волны, отраженной (частично рассеянной) данным объемом крови в сосуде. Этот эффект крайне важен в процедурах ультра звуковой диагностики (акустовидения или сонографии (УЗИ)). Однако об разовавшиеся в крови обычные кавитационные пузырьки, заполненные в основном кислородом, очень быстро растворяются в плазме крови, т.е.

время их «жизни» мало. Полученные в нашей работе аналитические ре зультаты для анализа этого времени жизни в зависимости от различных параметров и условий подтвердили экспериментальные данные для харак терного времени жизни обычного кавитационного пузырька в плазме кро ви в пределах одной секунды. Отметим также неконтролируемость про цесса образования (а значит, общего количества, размерных и других ха рактеристик) кавитационных пузырьков. Именно решением этих двух про блем (управляемость процессом образования пузырьков и увеличение вре мени их жизни) было обусловлено эффективное применение контрастных методов в сонографии. Реализация этих возможностей в 80-х годах про шедшего века положила начало важному направлению, связанному с ис 42 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – пользованием микропузырьков в искусственной оболочке, которые изго товляются заранее, а при проведении ультразвуковой диагностической процедуры вводятся в нужный кровеносный сосуд с помощью соответст вующего шприца. Для обеспечения длительного времени существования данной микросистемы в плазме крови сама оболочка должна заполнятся более тяжелыми (плотными) по сравнению с кислородом или воздухом га зами;

для этой цели наиболее подходят газообразные перфторуглероды (в 5-7 раз тяжелее воздуха). Все это подтверждается аналитическими резуль татами данной работы.

Использование оболочечных микропузырьков в медицинской аку стике предопределяет необходимость исследования их динамики при ультразвуковом воздействии. В имеющихся работах на основе уравнений механики сплошных сред и определяющих соотношений для жидкого ок ружения оболочечного микропузырька и для твердой упругой среды с ли нейным вариантом закона Гука было получено уравнение сферически симметричных колебаний таких систем. Однако предназначение оболо чечных пузырьков как сильно эхогенных элементов предполагает большие расширения/сжатия оболочки, т.е. сильные деформации. Данные скорост ной фото/киносъемки фиксируют изменение в разы радиуса оболочечных микропузырьков при ультразвуковом воздействии. Это показывает необ ходимость использования нелинейной теории упругости с характерными нелинейными определяющими уравнениями для вывода уравнения дина мики оболочечного микропузырька, что и сделано в данной работе.

Будем исходить из строгой нелинейной теории упругости [3] для не сжимаемого материала сферической оболочки, которая растягивается и сжимается сферически симметричным образом. Используя представление Лагранжа, введем сферические координаты ( R,, ) для начального неде формированного состояния и систему текущих (актуальных) координат (r,, ) для деформированного состояния (см. Рис. 1).

r R r R R r а) б) Рис.1. Система в недеформированном (а) и в деформированном (б) состояниях;

r = r(R, t ) Подсекция «Радиофизика, физическая электроника и акустика»

В силу сферически симметричного тяжения-сжатия имеем:

, =. (1) Условие несжимаемости материала ведет к сохранению элемента объема r 2dr = R 2dR, что при интегрировании дает равенства :

r3 r3 =R3 R3, r23 r 3 = R23 R3, 1 r3( R,t ) R = r3(t ) R1 = r2 (t ) R2 = A(t ), 3 3 где A(t) – пока неизвестная функция.

Отсюда следует функциональная связь r( R,t ) = 3 R3 R2 + r2 = 3 R3 + A(t ) или R = 3 r3 r2 + R2 = 3 r3 A(t ) 3 3 3 3 (2) Для анализа больших деформаций (растяжений) вводим в рассмот рение коэффициенты (степени) растяжений i вдоль координатных на правлений. Учитывая (1), (2), а также то, что в случае сферической сим метрии растяжения вдоль обоих угловых координатных направлений оди наковы, имеем:

r sin( )d r d r R2 R d r( R) = 2, = = = =, (3) r = = Rsin( )d Rd R dR 3 R3 R3 + r3 )2 r ( 2 r = 1, При определяющих соотношениях (см. далее), выраженных через тензор напряжения Ti, j Коши (тензор истинных напряжений), будем исходить из уравнения движения в эйлеровом (через координаты ( r,, ) ) представле нии:

d vi Ti, j (4) = x j dt Для несжимаемого материала оболочки sh = const. При сферически симметричной деформации оболочки, когда vr -единственная ненулевая компонента скорости и все функции зависят только от радиальной коорди наты r, векторное уравнение (4) сводится только к одному, в правой части T = T. Представление полной (мате которого нужно учесть условие риальной) производной от радиальной скорости элементов оболочки как функции от r дает такое же выражение, как и для кавитационного пузырь ка. Поэтому имеем:

44 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – 2r r 2 + r 2 r 1 r 4r 2 T T T 2 42 = rr + 2 rr.

sh 2 2 2 2 2 + (5) 2 r r r r r Входящие в (5) диагональные компоненты тензора напряжений (главные напряжения) на основании общих соотношений [4] выражаются через коэффициенты растяжения (3) и через производные от упругого по тенциала (энергии деформации) W по инвариантам I i тензора деформаций, что обусловлено выражением W через I i для наиболее известных моделей сред;

инварианты, в свою очередь, также выражаются через i.

Для изотропных несжимаемых гиперупругих сред в рамках рассматривае мой задачи имеем:

Trr = p + r r 2, T = p + 2, 2 (6) где p – произвольный скаляр, имеющий смысл давления и определяемый W, W, I1 = 2 + 2, из граничных условий;

= =2 r I I I 2 = 2 + 2 2, наиболее общим представлением энергии деформации в r этом случае является ее полиномиальное представление от первых двух инвариантов [5]:

N i j Ci j ( I1 3) ( I 2 3) W= (7) i + j = При i=j=1 имеем модель Муни-Ривлина [5] для высокоэластичных сред.

Подставляя все данные выражения в (5), интегрируя по радиусу от r до r2, «сшивая» на этих границах давление p1 = p(r1 ) и p 2 = p(r2 ) с их вы ражениями через уравнения внутренней и внешней (по отношению к обо лочке) сред, получаем итоговое уравнение динамики, описывающее «большие» радиальные растяжения и сжатия оболочечного микропузырь ка при ультразвуковом воздействии.

Как отмечалось выше, рассмотрение задачи о больших сжати ях/растяжениях оболочечного микропузырька обусловлено использовани ем множества подобных в качестве акусто-контрастной (эхогенной) среды.

Новым этапом в использовании оболочечных микросистем будет реализа ция идеи прицельной доставки по кровеносной системе лекарственных и генных препаратов с помощью микрокапсул (микроконтейнеров) при ульт развуковом воздействии (targeted drug and gene delivery). Использование ультразвука в данном случае выполняет несколько функций: а) «слежение»

за движением микрокапсулы по кровеносной системе, б) активное воздей ствие на микрокапсулу в заданном месте с целью высвобождения из мик Подсекция «Радиофизика, физическая электроника и акустика»

рокапсулы лекарственного препарата, в) как фактор, повышающий прони цаемость участка биоткани для проникновения лекарственного препарата из микрокапсулы, г) как фактор оптимизации и усиления воздействия са мих микрокапсул на заданный участок биоткани (например, на тромб), ко гда микрокапсулы используются в качестве «микроснарядов». Активная работа (пока, в основном, экспериментально-теоретическая) в этом на правлении ведется в течение последних 3-4 лет.

Литература 1. Ультразвук в медицине. Физические основы применения. Ред.

Хилл К., Бэмберг Дж., тер Хаар Г., пер. с англ. М.: Физматлит, 2008.

2. Gramiak R., Shah P.M. Echocardiography of the aortic root // Investi gative Radiology. 1968. V.3. No 5. P. 356 – 3. Лурье А.И. Нелинейная теория упругости. - М.: Наука. 1980.

4. Прагер В. Введение в механику сплошных сред. – М.: ИЛ. 1963.

5. Трелоар Л., Физика упругости каучука - М.: ИЛ, 1953.

ПОИСК И ИССЛЕДОВАНИЕ НОВЫХ ЛОКАЛИЗОВАННЫХ АКУСТИЧЕСКИХ ВОЛН В ТВЕРДЫХ ТЕЛАХ Ст. науч. сотр. Можаев В.Г.

Реальные твердые тела обладают разнообразными физическими свойствами. Это делает акустику твердых тел обширным и увлекательным направлением современных физических исследований. Результаты этих исследований находят широкие практические применения в акустоэлек тронике и акустооптике, ультразвуковой дефектоскопии, акустической ди агностике, сейсмологии и других областях, что предопределяет важность развития данного научного направления. К фундаментальным вопросам акустики твердых тел относится изучение типов акустических волн, суще ствующих в телах с разнообразными свойствами и различной геометрией.

Несмотря на давнюю историю этого вопроса, он по-прежнему актуален и в силу многообразия свойств твердых тел остается до сих пор до конца не изученным. В данном обзоре представлены результаты исследований, про водимых на кафедре акустики физического факультета МГУ и направлен ных на предсказание и теоретическое изучение свойств новых пространст венно локализованных акустических волн в твердых телах. Рассматривае мые волны разделены на 10 групп. При их описании ниже иногда исполь зовались одинаковые обозначения для разных величин.

46 ЛОМОНОСОВСКИЕ ЧТЕНИЯ – 1. Поверхностные волны из-за упругой нелинейности [1-3].



Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 7 |
 

Похожие работы:





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.